Борман В.Д. - Физические основы методов исследования наноструктур и поверхности твердого тела (1040989), страница 25
Текст из файла (страница 25)
Для метода СРМИ разрешающая способность по )нсргии Р,. и по массс Л„, опрсдсляются следующим выражснисм (8): Л~ Е 2,и,и +ып Π— соьд «р — ып О) ~'+~ ~Е 1+И р' — яп О+сояО «р — ь1п О) 3дссь ЛМ и ЬŠ— минималыгая разность масс атомоврассеивателей и энсргий расссянных ионов, для которых две линии в спектре сщс будут разрешаться.
На рис.4,3. приведсна зависимость разрсшаюи~сй способности по массс й,, от угла расссяпия д для ионов Нс, взаимодействующих с повсрхностью золота (и = 49 3 ). молибдсна ( и = 24) и мсди ( р = 15 9 ). Из рис.4.3 видно, что: 1) значение Ри мало для малых углов рассеяния, т.к. при этом потери энергии малы и все пики собираются вблизи Е . Дей1ствитсльно, при 0-+О получаем совд-+1, япб-+О и, согласно 14.3) А — +, — +1 при р > 1. ~1+И)' (1+ И)' 2) значение Я„, возрастает при уменьшении величины и. Таким образом„для лучшсга разрешения необходимо использовагь более тяжелые ионы.
Однако с увеличением массы рассеивающегося иона начинается более активное распыление ими поверхности образца, т.с. метод становится разрушающим, что нсжслатслыю„ поскольку информация собираезся с первых атомных слоев поверхности. 3) с уменьшением р также сокращается область возможных угу-1 лов рассеяния. Так. уже при 0= 90' величина 1 =-, т.е.
раср+1 сеяние на этот угол невозможно на атомах, масса которых меньше массы рассеиваиицегося иона (у<1, кинсматический фактор мпс может принимать отрицательные значения!). Это означает, что при таких углах рассеяния метод оказывается нечувствителен к элсмсп- 156 гО' 1 ю' ь 6 ! ~и' а. О ЗО Ю ЯО Г8О IЮ Яаа рассаяиия, арЫ Рис.4.3. Тсорстичсская зааисигяосп разрсгиаииисй сиосойиосги ио аигссс Я, от угла расссяиия 0 яля различима аиаисиий Ц там легче первичного иона. Слсдоватслы1о, с этой позипэ1и выгоднее использовать самые лсгкис ионы. Таким образом, оказывается невозможным очноврсмснно достичь максимальной и1ггснсивности и наибольшего диапазона регистрируемых элсментОВ. 4.4.
Интенсивность спектрапьных пиний. Сечение рассеяния Ин*!енсиВнос",Гь спсктральнОЙ з!инии расссянных ионов Опрсдс" ляется следующим выражением: 14.5) 1 =1„И вЂ” О.„Р,. где 1' — интенсивность псрвищюго айка ионов,Ф- число повсрх- 1йт постных атомов-рассеивателей, — дифференциальное сечение Л2 рассеяния, И вЂ” телесный угол сбора рассеянных ионов анализато- ром и Р! — вероятность того, что после рассеяния зарядовое состояние иозьз не изменится (т.с.
нс произойдет его нейтрализация). Сечение рассеяния опрсделястся потенциалом взаимодействия иона и агома- асссиватсля Г!г) . На практике в качестве таких Н1т1тзн11иаз1ов используются следу ющис: 1) кулоновский потенциал, описывающий взаимное отталкивание ядер с зарядами У! и У,: г,л, В'!'„и) = (4.6) Такой вид потенциала взаимо!!ейс.гв11я, однако, нс у 1итываст электроны, экранирующис отталкивание ядер. Учст электрон~ой экранировки осуществляется в следующих модельных потенциалах: 2) боровский экранированный ноте1щнал 157 ,з ~,з '1н з где радиус зкранирования а = а„(У, ' +У,' ) и„= А /лю =0.53 А — боровский радиус; 3) потенциал с функциси акранировки Томаса-Ферми ф(г/Ь): где ф~у) = 0.35у+ 0.55у'+ 0.10у~,у = с """', Ь = 0.89а (У,~ ' + 2,' ) — 0.1 А; 4) потенциал Бориа-Майера Поскольку потенциал Бориа-Майера, в отличие от всех других приведенных потенциалов, не содержит кулоновской части.
то он применим для описания «мягкого» рассеяния, т.е. рассеяния при больших значениях прицельного параметра и малых углах рассеяния. Характерное значение сечения рассеяния для энергии первичных ионов Е„= 10 кзВ для ионов нс, рассеиваюгцихся на атомах Ли, составляет 3.3-10 " см', а для ионов Аг — 2.2 1О '" см-. 4.5.
ЭФФект нейтрализации ионов Процесс взаимодействия иона и атома-расссиватсля при определенных условиях можст~ сопровождаться элекгронным обменом, приводящим к изменению зарядового состояния рассеивающегося иона: его нейтрализации, а также. возможно, последующей ионизации. Процесс нейтрализации оказывает существенное влияние на интенсивность спектральных линий, поскольку нсйтральныс частицы не регисгрируются знсргоанализатором. В то жс время нсйтра- лизация является одной из главных при пгн исключительной повсрхностной чувствительности метода СРМИ. Сущсствуст несколько мсханизмов нейтрализации иона у повсрхности твердого тела, показанных на рис.4.4.
Резона»с»а» ней~»рилизапи». Схема резонансной нсйтрализации иона представлена на рис.4.4, а в видс энсргстичсской диаграммы. Нейтрализация имеет место при совпадснин энергии ионизовашюго валснтного уровня иона Е' и заполненных уровнсй валентной зоны поверхности Е,.„. Поскольку в валентной зоне заполненные элсктронные уровни образуют непрерывный спектр вплоть до энсргии Ферми Е, условис рсзонансной нсйтрализации можно записать как Е' < Е,-. Иа рисункс показан случай расссяния иона на повсрхности мсталла с ад»ситной зоной„заполненной до уровня Ферми.
В этом случае при сближснии иона и поверхностного атома происходит туннслированис элсктрона из валснтной зоны поверхности в свободное состоянис иона через потснциальный барьср, высота которого составляст вслнчину порядка работы вгяхода образца, а ширина равна минимальному расстоянию, на которос сближастся ион и атом-рассеиватель. После нейтрализации возможсн обратный переход элсктрона в зону проводимости образца, т.с. повторная ионизация расссивающсйся частицы.
Квизпрезппипс»а»»ейтриииыцн». Квазирсзонансная нейтрализация ~см. рис. 4.4, б), в отлнчис от рсзонансной, имеет мссто при близких значсциях энсргии свободного уровня иона и отдслыюго связанного уровня поверхностного атома Е,, не образукнцега валснтную зону. Поскольку точное совпадснис энергий уровнсй Е' и Е, в этом случас почти нсвозможно, туннслированис происходит нс рсзопансным, а квазирсзонансным образом, т„с.
с небольшим измснснисм энергии в мсру различия величин Е' и Е, . О»ге-иешнрил»диан». Процесс ожс-нейтрализации осущсствлястся посредством элсктронного оже-псрсхода мсжду нсзаполнснным уровнсм иона„заполненным уровнсм повсрхностного атома с эмиссией ожс-электрона либо из валентной зоны поверхности образца ~см. рнс. 4.4, в), либо с вышслежащсго, но заполнснного уровня иона (см.
рис. 4.5, а). В первом случае коне щым состоянисм 159 является основное, а во втором — возбужденное состояние ней- трального атома. рх б н 8 Рис.4.4. Происссы Рсаоиансиой (а), авазирсаонаисной амбр) н оркс-исйтрали рации (в, ;) иона у иовсрхности твсрлосо тсла 171 Обычно свободныс уровни иона являются уширс~ными. Это уширсние Г связано с конечным времснем жизни ионизованного состояния. которос равно времени нейтрализации валснтного уровня г„-11/Г. Валснтныс уровни также могут быть упп1рсны вследствие перекрытия их волновых функций с волновыми функциями электронов поверхности образца. Величина, обратная времени нейтрализации Лл = 1/г„, называется скоростью нейтрализации, т.е. числом актов нейтрализации в единицу времени.
Скорость нейтрализации зависит от ширины туннслыюго барьера х и на больших расстояниях. когда тупнелирование онределяегся перекрьггием хвостов волновых функций, может быть представлена в виде 191: йл = Ае'"', 14.1а) где А и и — константы, по порядку величины составляюгцис А =3.10ьз с и а -3 А Я. Более точное выражение для скорости нейтрализации иона должно учитывать матричньгй элемент элсктрошюго перехода. Полная вероятность «выживания» иона при рассеянии на поверхности может быть записана в виде ~91: — са Р, =схр А гЬ, 1р (4.11) 160 гдс г„,,„- минимальнос расстояшк*.
траектории движения иона от повсрхности, и„— нормалышя к повсрхностн составлякццая скорости иона. Для ионов с достаточно большой кинстичсской энергией можно считать /;„-„, х О. !!ри ..лом получаем Р, =схр( — А/ат',)=-схр( — и 1~',), где в„=А/а — константа с размсрностью скорости. Эта вслпчина оказывастся вссьма мала и для ионов Нс' с энергией ! кэВ составляет Р,. < 0.01, что означаст, что из 100 падающих на поверхность ионов гелия 99 нейтрализуются и лишь один нс пзмсняст свосго зарядового состояния. Из выражсния (4. ! !) слсдуст„что любой процесс, улсржнвшощий ион вблизи повсрхцости (т.с.
уменьшающий нормальную составляющую скорости иона) приволпз к увеличснию вс!Эоятности нсйтрализации и умсньшснию всличины Р, По этой причине при пропикновснии иона в глубь поверхностных атомных слоев образца всроятность нсйтрализации сущсствснно возрастаст, и расссявшисся частицы нс дают вклада в измеряемый спскзр. Эгот эффскт объясняст чувствитсльность СРМИ к первому атомному слою повсрхности.
Всроятность нсйтрализации, наряду с есченисм расссяния, опрсделяют зависимость интенсивности спекгральной линии рассеянных ионов от энсргпи псрвичного пучка 1(Е ). Эта зависимость имсст нсмонотонный вид и схематически прсдставлена на рис.4.5. Возрастанис интснсивносзи нрн мал~~ энсргиях ~онов обусловлсна увеличением с ростом Е„нормальной составляющей скорости ио- на вблизи повсрхности (и, слсдоватсльно, возрастанием Р,.), а умсныпснис интенсивности при больших эпсргиях — умспьшснисм сечсния рассеяния. Помимо этого, для некоторых материалов (напримср, !и, Бп, % на рпс.4.5) наблюдаются осцилляции интенсивности, связанные с квазирезонансным обменом зарядом между расссивающимся ионом и поверхностью в случае заполнснпых элсктронпых уровней, близких по эпсргии к свободному (ионизовапному) уровню рассеивающеюся иона Щ 161 Рис.4.5.
Зависимость иитснсивности сискгральиой лллллллллл РМИ от лнсргии исрвичллых ионов для ряла алсмснгов ~И] О5 7,0 45 Эиергия глглдаюлмего ллОилт, ллаВ О аг ав а5 дг 4П а дг аа д5 дг ЛЛл Слтжлитжьмхлл ж"ромм Ел уЕ„ Рис.4.6. Сравнсиис снскгров расссяиия люлюв Хс' с иьсрл исй 5 клВ иа Лы иа угол 90' ири дстсктнровании ионов и нсйтральных частиц ллл) и одних только ионов ллЗ), ллтхлсрсллньлх с помощью врсмяиролсгиого ллл) и нсхгростатллчссхого откяоиякиисго аллаллллзагора (6) )8) Экспериментальным результатом, наглядно демонстрирующим эффект нейтрализации, является сравнение спектра рассеянных ионов, зарегистрированного знсргоанализатором и спектра как ионов, так и нейтральных частиц.
полученного с помощью массспектромстра нри облучении одного и того же образца пучком ионов ~рис.4.6). Как видно из рисунка, нейтрализованные ионы дают заметный вклад в оощий спектр рассеянных частиц, формируя за- 1б2 тянутый хвост со стороны мсныпих эпсргий пика упругого рассеяния, обусловленный потерями энсргии при многократном расссянип и нсупругих столкновсниях в глубоких слоях образца.
С увсличснисм энергии первичного пучка в спектре рассеянных ионов наблюдается уширснис пика упру~их потсрь и появление затянутого хвоста со стороны мсньших энсргий, обусловлсипого нсупругими потерями при проникновснии в более глубокис повсрхностныс слои образца. Так, ца рис.4.7 представлены спсктры расссяния ионов Нс на поверхности золота при энергиях первичного пучка ионов Е = 2, 5, 1О и 25 кэВ. Отсутствис указанного хвоста в спсктрс расссяцпя мсдлснных ионов свидстсльствуст о том„ что в этом случас расссяппс без измснснпя зарядового состояния ионов происходит, главным образом, на атомах псрвого поверхностного слоя, а расссянис на болсс глубоких атомных слоях сопровождастся нейтрализацией. уон ь~ °, го И Ь кР Ф~ г 1о' 4 401 о,г о,г о,г о,а о,ъ о,г ит чг о,о го Е~/ Рис.4.7. Спектры рассеяния ыс.'и1сииых„срсяиих и быстрых поппи Нс ии поверхности Ли 171 4.6.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
